Klassificering av kärnreaktioner. Kärnreaktioner och deras klassificeringar

Det finns olika tolkningar av begreppet kärnreaktioner. I vid bemärkelse är en kärnreaktion varje process som börjar med en kollision av två, sällan flera, partiklar (enkla eller komplexa) och fortsätter, som regel, med deltagande av starka interaktioner. Denna definition är också uppfylld av kärnreaktioner i i snäv mening dessa ord, som betyder processer som börjar med kollision mellan en enkel eller komplex partikel (nukleon, a-partikel, y-kvant) med en kärna. Observera att definitionen av en reaktion uppfyller som specialfall, och partikelspridning.1 Två exempel på kärnreaktioner ges nedan.

Historiskt sett är den första kärnreaktionen (Rutherford, 1919 - upptäckten av protonen):

Upptäckten av neutronen (Chadwick, 1932):

Studiet av kärnreaktioner är nödvändigt för att få information om egenskaperna hos nya kärnor och elementarpartiklar, exciterade tillstånd av kärnor, etc. Vi bör inte glömma att i mikrovärlden, på grund av förekomsten av kvantlagar, kan en partikel eller kärna inte "titta på". Därför är huvudmetoden för att studera mikroobjekt studien av deras kollisioner, det vill säga kärnreaktioner. När det gäller tillämpningar behövs kärnreaktioner för användningen av kärnenergi, såväl som för produktion av konstgjorda radionuklider.

Kärnreaktioner kan inträffa under naturliga förhållanden (till exempel i det inre av stjärnor eller i kosmiska strålar). Men deras studie utförs vanligtvis i laboratorieförhållanden, i experimentanläggningar. För att utföra kärnreaktioner är det nödvändigt att föra samman partiklar eller kärnor med kärnor till avstånd i storleksordningen av kärnkrafternas verkningsradie. Coulomb-barriären förhindrar laddade partiklar från att närma sig kärnor. Därför använder de för att utföra kärnreaktioner på laddade partiklar acceleratorer, där partiklar, som accelererar i ett elektriskt fält, får den energi som krävs för att övervinna barriären. Ibland är denna energi jämförbar med partikelns viloenergi eller till och med över den: i detta fall beskrivs rörelsen av den relativistiska mekanikens lagar. I konventionella acceleratorer ( linjär accelerator, cyklotron etc.) den tyngre av de två sammanstötande partiklarna är i regel i vila, och den lättare angriper. En partikel i vila kallas mål (engelska - mål). Överlappande, eller bombning, partiklar på ryska fick inget speciellt namn (i engelska språket termen projektil används - projektil). I kolliderande strålacceleratorer (kolliderar) båda kolliderande partiklarna rör sig, så uppdelningen i ett mål och en stråle av infallande partiklar blir meningslös.

Energin hos en laddad partikel i en reaktion kan vara mindre än höjden av Coulomb-barriären, vilket var fallet i de klassiska experimenten av J. Cockcroft och E. Walton, som 1932 artificiellt delade litiumkärnor genom att bombardera dem med accelererade körningar . I deras experiment skedde penetrationen av en proton in i målkärnan genom tunnling genom Coulombs potentialbarriär (se föreläsning 7). Sannolikheten för en sådan process är naturligtvis mycket låg på grund av barriärens låga transparens.

Det finns flera sätt att symboliskt skriva kärnreaktioner, varav två ges nedan:

En samling kolliderande partiklar i ett visst kvanttillstånd (t.ex. R och Li) kallas ingångskanal kärnreaktion. Vid kollisioner av samma partiklar (fast ingångskanal) kan i det allmänna fallet olika reaktionsprodukter uppstå. Således, i kollisioner av protoner med Li, reaktioner Li (R, 2a), Li (R,P) Var, 7 Li(/;, df Be och andra I det här fallet pratar vi om konkurrerande processer eller om en uppsättning utgångskanaler.

Kärnreaktioner skrivs ofta i ännu kortare form: (a, b) - de där. indikerar endast de lätta partiklarna och indikerar inte kärnorna som är involverade i reaktionen. Till exempel posten (/>, P) betyder att en neutron slås ut från en kärna av en proton, ( P, y) - absorption av en neutron av en kärna med emission av ett y-kvant, etc.

Klassificering av kärnreaktioner kan utföras enligt följande kriterier:

I. Efter typ av process

• 1) strålningsfångning: (l, y),(R,y)
• 2) nukleär fotoelektrisk effekt: (y, l), (y, R)
• 3) nukleon-nukleon-reaktioner:
  • a) slå ut en nukleon eller grupp av nukleoner (l, R),(R, a) osv.
  • b) "avdunstning" av nukleoner (/?, 2l), (R, 2R) och så vidare.
  • c) sammanbrott ( d, /?), (d, p) och upphämtning (s, d), (l, d)
• 4) division: (l, D (r,D O/,U)
• 5) syntes (fusion)
• 6) oelastisk spridning: (l, l’)
• 7) elastisk avledning: (l, l)

//. Baserat på frigöring eller absorption av energi

• 1) exoterma reaktioner
• 2) endotermiska reaktioner

III. Genom energi av att bombardera partiklar

• 1) låg energi (
• 2) medelstora energier (1 keV-10 MeV)
• 3) höga energier (> 10 MeV)

IV. Med massa bombarderade kärnor

• 1) på lätta kärnor (A 50)
• 2) på medelstora kärnor (50 A
• 3) på tunga kärnor (A > 100)

V Efter typ av bombarderande partiklar

• 1) på laddade partiklar (/;, s!,a och tyngre joner)
• 2) på neutroner
• 3) på fotoner (fotonukleära reaktioner)

• Under elastisk spridning genomgår inte partiklar några inre förändringar och inga nya partiklar uppstår. Det finns bara en omfördelning av energi och fart mellan dem. Vid oelastisk spridning, tillsammans med sådant utbyte, sker en förändring i det inre tillståndet hos åtminstone en av partiklarna.
• För laddade partikelacceleratorer, se Föreläsning 15.
• d är den accepterade symbolen för deuteronet, kärnan i deuteriumatomen.

6. KÄRNREAKTIONER

6.1 Klassificering av kärnreaktioner och deras allmänna principer.

Kärnreaktionär processen för stark växelverkan mellan en kärna och andra kärnor eller elementarpartiklar, som ett resultat av vilken kärnan omvandlas.

I allmänhet skrivs en kärnreaktion i följande form:

vart igenom
Atomkärnor är indikerade och små bokstäver indikerar elementarpartiklar eller lätta kärnor (till exempel en heliumkärna). Process (6.1) kan generellt sett fortgå på olika konkurrerande sätt:

. (6.2)

Första stadiet kärnreaktion kallas ingångskanal. Resultatet av en kärnreaktion kallas utgångskanal. Bland utgångskanalerna finns oelastiska kanaler
och elastisk
spridning. I dessa processer sammanfaller reaktionsprodukterna med de partiklar som reagerar. Under oelastisk spridning förändras kärnans inre tillstånd.

Kärnreaktioner kan klassificeras enligt olika kriterier. 1. Beroende på vilken typ av partiklar som infaller på kärnan delas kärnreaktioner in i: reaktioner som sker under inverkan av neutroner, laddade partiklar och - kvanta. Reaktioner under påverkan av kvanta uppstår inte på grund av nukleär interaktion, utan på grund av elektromagnetisk interaktion. Eftersom sådana interaktioner sker på korta avstånd och leder till omvandling av kärnan, klassificeras de vanligtvis som kärnreaktioner. 2. Beroende på uppkomstmekanismen delas kärnreaktioner in i: reaktioner som inträffar med bildandet av en mellanliggande kärna och reaktioner av direkt interaktion. 3. Ur energisynpunkt delas kärnreaktioner in i reaktioner som frigör energi ( exotermisk) och med energiabsorption ( endotermisk).

Förekomsten av kärnreaktioner åtföljs av ett antal bevarandelagar. Bevaras i alla kärnreaktioner elektrisk laddning: den totala elektriska laddningen för de partiklar som kommer in i reaktionen är lika med den totala elektriska laddningen för de resulterande partiklarna i reaktionen. Om en kärnreaktion fortskrider utan att antipartiklar bildas, så bevaras det totala antalet nukleoner. Nukleoner (proton, neutron) tilldelas baryonladdning, lika med +1. Förutom nukleoner har andra tunga partiklar också en baryonladdning - baryoner. För antinukleoner och antibaryoner antas baryonladdningen vara minus en. Enligt denna definition I alla kärnreaktioner är baryonladdningen bevarad. Det är uppenbart att kärnans baryonladdning sammanfaller med dess massatal.

I frånvaro av svag interaktion, nämligen sådana processer inkluderar kärnreaktioner som sker under kontroll av nukleära och elektromagnetiska interaktioner, måste lagen om bevarande av paritet vara uppfylld. För en kärnreaktion av formen (6.1) skrivs paritetsbevarandelagen som

Här
- inre pariteter av partiklar,
- omloppsmoment för motsvarande par av partiklar.

I kärnreaktioner som enbart orsakas av den starka interaktionen, bevaras isospin: det totala isospinet för de partiklar som kommer in i reaktionen är lika med det totala isospinet för de partiklar som bildas. I reaktioner som involverar elektromagnetisk interaktion bevaras isospinprojektionen.

Bevarandelagar ger vissa förbud mot uppkomsten av kärnreaktioner och gör det möjligt att avgöra möjligheterna för uppkomsten av kärnreaktioner.

6.2 Lagar för bevarande av energi och momentum vid kärnreaktioner.

Låt oss betrakta en reaktion av typen (6.1). Bevarandelagen för en reaktion av denna typ har följande form:

,
. (6.4)

Här
- vila energi,
- kinetiska energier för de initiala respektive slutliga partiklarna.

Lagen om bevarande av momentum har formen:

. (6.5)

I referensramen där målkärnan är i vila ( laboratoriesystem- LS), bör sättas
. I mitten av tröghetssystemet (SCI), bör man ta
.

Reaktionsenergi kallas kvantiteten

Om
(energi frigörs), då kallas reaktionen exoenergetisk(exotermisk). Om
(energi absorberas), då kallas reaktionen endoenergetisk(endotermisk). För elastisk spridning
.

Exotermiska reaktioner och elastiska spridningsreaktioner kan inträffa vid vilken kinetisk energi som helst hos en partikel som faller in på kärnan (för en laddad partikel måste denna energi överskrida kärnans Coulomb-barriär). Endotermiska reaktioner är möjliga endast om den infallande partikeln har tillräckligt hög energi. Denna energi måste överstiga tröskelreaktionsenergi. Tröskelenergin för en reaktion är den minsta kinetiska energin för kolliderande partiklar (den minsta kinetiska energin för en infallande partikel om målkärnan är i vila) vid vilken reaktionen blir möjlig. I det här fallet spelar kinetisk energi roll relativ rörelse partiklar. Låt oss förklara detta. Låt två partiklar röra sig i förhållande till varandra. I LS, där en av partiklarna (till exempel den andra) är i vila,
. I det här fallet rör sig systemets tröghetscentrum i LS, och systemet har kinetisk energi:
- i det icke-relativistiska fallet, vilket inte spelar någon roll i reaktionens gång. För att en endoterm reaktion ska inträffa är det nödvändigt att den kinetiska energin för partiklarnas relativa rörelse inte är mindre än . De där. tröskelenergin bestäms av likheten:

. (6.7)

Per definition, tröskelenergi:

. (6.8)

Från formlerna (6.7) och (6.8) finner vi:

. (6.9)

Av formel (6.9) följer att tröskelenergin överstiger reaktionsenergin. Genom att välja målkärnan som partikel i vila får vi slutligen:

. (6.10)

Låt oss överväga en generalisering av formel (6.10) till det relativistiska fallet. I det här fallet kommer vi att använda ett system med enheter där
. Enligt relativistisk mekanik bildar momentum och energi 4-momentum
. Kvadraten på det fyrdimensionella momentumet är en invariant och är lika med kvadraten på partikelmassan:

För ett system av icke-interagerande partiklar bevaras energin och rörelsemängden för varje partikel. Följaktligen bevaras 4-momentet för varje partikel. Systemets hela 4-puls i detta fall:

Eftersom de individuella partiklarnas 4-momentum bevaras, är systemets totala 4-momentum också bevarat. I enlighet med den relativistiska teorin introducerar vi kvadraten på systemets massa, lika med kvadraten på dess 4-momentum:

. (6.13)

Den sista formeln är giltig både för ett system av icke-samverkande partiklar och för ett system av interagerande partiklar. Men för ett system av interagerande partiklar är det inte längre möjligt att beräkna 4-momentet med formler (6.12).

Inom kärnfysik, när vi överväger kärnreaktioner, tror vi att de partiklar som kommer in i reaktionen är belägna på stora avstånd från varandra före interaktionen och kan anses vara fria. Efter interaktion sprids de partiklar som bildas i reaktionen över långa avstånd och kan anses fria. Lagen om bevarande av 4-momentum säger att systemets 4-momentum före interaktionen är lika med systemets 4-momentum efter interaktionen, d.v.s.

. (6.14)

Av formlerna (6.14) och (6.13) följer att partikelsystemets massa inte förändras:

. (6.15)

Låt kärnan
vilar i LS, en massapartikel träffar kärnan. Kvadrat på systemets 4-momentum före interaktionen av partiklar:

Låt oss nu beräkna 4-momentet för partikelsystemet efter interaktion i SDI och använda invariansegenskapen för kvadraten av 4-momentum. Tröskelenergin motsvarar situationen när de bildade partiklarna i SCI är i vila. Således, i SCI:

Den infallande partikelns rörelsemängd kan uttryckas i termer av dess energi:

Reaktionsenergi i enlighet med den första likheten med formeln (6.6):

Från de två sista formlerna följer:

. (6.20)

Formel (6.20) är en relativistisk generalisering av formel (6.10). Faktum är att i det icke-relativistiska fallet är energin mycket mindre energi resten (massan) av var och en av partiklarna som deltar i reaktionen. I det här fallet kan den sista termen inom parentes av formel (6.20) försummas, och vi går vidare till formel (6.10). I det icke-relativistiska fallet är tröskelenergin proportionell mot reaktionsenergin. I det relativistiska fallet beror den kvadratiskt på reaktionsenergin och kan avsevärt överskrida den.

Formel (6.18) kan generaliseras till fallet när, i växelverkan mellan två initiala partiklar, partiklar:

. (6.21)

Tänk på reaktionen

där ett neutron-antinutronpar bildas. Med tanke på massan av varje partikel lika med massan av en nukleon
, med formeln (6.21) hittar vi tröskelenergin:
5,8 GeV. Denna energi är tre gånger reaktionsenergin
.

Som ett exempel på användning av formel (6.10) ger vi reaktionen:

.

Från den första likheten med formeln (6.6) finner vi reaktionsenergin:
MeV. Därefter, med formeln (6.10) hittar vi reaktionströskeln:

MeV.

6.3 Lagen för bevarande av rörelsemängd.

I kärnreaktioner bevaras den totala rörelsemängden hos de interagerande partiklarna och dess projektion mot den valda riktningen.

Låt oss betrakta en reaktion av formen (6.1). För henne har lagen om bevarande av momentum följande form:

, (6.22)

Här via
spinn för motsvarande partiklar anges,
- omloppsmoment för motsvarande par av partiklar, som kännetecknar deras relativa rörelse.

Alla vektorer som ingår i formel (6.23) är kvantmekaniska. De har följande funktioner. Kvantmekanisk vektor samtidigt kan ha vissa värden på modulens kvadrat
och en av dess projektioner till den valda riktningen . I detta fall kan projektionen av vektorn ta ett av följande värden: , totalt
värden som motsvarar olika vektororienteringar i rymden. Summan av två vektorer
är tvetydig, och summavektorns rälsförhöjningstal kan ha följande värden: , total
värden, var
- lägsta värde från
. Att ta hänsyn till dessa funktioner leder till vissa urvalsregler. Ovan övervägdes särskilt urvalsreglerna för radioaktiva sönderfall.

6.4 Mekanismer för kärnreaktioner.

När man överväger strukturen och egenskaperna hos kärnor, på grund av svårigheten att exakt beskriva dem, tillgriper de att konstruera kärnmodeller, på grundval av vilka vissa egenskaper hos kärnor förklaras. Ett liknande problem uppstår när man beskriver kärnreaktioner. Precis som i fallet med kärnor används här olika modeller som kallas reaktionsmekanismer. Det finns många olika mekanismer. Därefter kommer tre huvudmekanismer för kärnreaktioner att beskrivas: 1) den sammansatta kärnmekanismen, 2) mekanismen för direkta reaktioner, 3) mekanismen för fission av tunga kärnor.

6.4.1 Kompositkärnmekanism. Den sammansatta kärnmekanismen används för reaktioner vars fullbordanstid är
överstiger det typiska nukleär tid
s är tiden för en partikels flygning genom kärnan. Enligt denna mekanism sker reaktionen i två steg:

I det första steget bildas en sammansatt mellanliggande kärna ( förening), som existerar ganska länge i ett upphetsat tillstånd. Denna kärna har mycket specifika egenskaper (massa, laddning, spin, etc.). I det andra steget sönderdelas den mellanliggande kärnan till reaktionsprodukter.

För denna reaktionsmekanism spelar den långa livslängden för den mellanliggande kärnan en betydande roll. Det finns flera anledningar till varför en mellanliggande kärna kan vara långlivad. 1. Excitationsenergi (partikelbindande energi i kärnan och dess initiala kinetiska energi) är fördelad mellan alla partiklar i kärnan. Som ett resultat av denna omfördelning av energi har ingen av partiklarna tillräcklig energi för att fly från kärnan. För sönderfallet av en mellanliggande kärna är en omvänd koncentration av energi på någon partikel eller grupp av partiklar nödvändig. Denna process är av fluktuationskaraktär och har låg sannolikhet. 2. En partikels avgång från den mellanliggande kärnan kan i sin tur vara avsevärt komplicerad på grund av vissa urvalsregler. 3. Avlägsnande av excitation av den mellanliggande kärnan kan ske på grund av - strålning. Denna process för att avlägsna excitation åtföljs av en omstrukturering av kärnan, vilket kräver lång tid.

Ett karakteristiskt drag för den mellanliggande kärnan är det faktum att dess förfall inte beror på hur kärnan bildades. Detta gör att de två reaktionsstegen kan betraktas oberoende av varandra. Sannolikhet för mellanliggande kärnsönderfall:

, (6.25)

Var
- full bredd. Eftersom en mellanliggande kärna kan sönderfalla genom olika kanaler (emission - strålning, proton, neutron, etc.), kan sannolikheten för sönderfall representeras som summan av partiella sannolikheter som kännetecknar sönderfall genom en av de möjliga kanalerna:

Relativa sannolikheter för mellanliggande kärnsönderfall genom denna kanal:
, Var - partiell bredd, enligt mekanismen för den mellanliggande kärnan, är inte beroende av metoden för dess bildande. Observera att de totala och partiella bredderna har dimensionen energi.

Den mellanliggande kärnans excitationsenergi har ett diskret spektrum, dvs. kan bara ta vissa värden. Energi för ett stabilt grundtillstånd för ett kvantsystem med livslängd
strikt definierad. Detta följer av osäkerhetsprincipen. I detta fall beskrivs kärnans energitillstånd av - funktion (bild 6.1) med bredd
. Detta tillstånd kallad stationär. Exciterade tillstånd av en mellanliggande kärna med en excitationsenergi som är mindre än separationsenergin för någon partikel och, för vilka strålning är förbjuden, har en mycket lång livslängd och följaktligen en mycket liten nivåbredd. Sådana tillstånd kallas metastabil. Metastabila tillstånd kan beskrivas med en god grad av noggrannhet av en funktion. Livstiderna för exciterade tillstånd för en mellanliggande kärna, om de inte är metastabila, är i storleksordningen 10 -12 s eller mindre (dessa tider är långa jämfört med den karakteristiska kärntiden, men små jämfört med livslängden för metastabila tillstånd). Sådana tillstånd kännetecknas av en ganska stor bredd och kallas kvasi-stationär. Sannolikheten att ett system i detta tillstånd har energi
, beskrivs av spridningsfördelningen:

. (6.27)

Denna fördelning visas i fig. 6.2.

Ris. 6.1 Fig. 6.2

En sammansatt kärna i ett exciterat kvasistationärt tillstånd bildas om den infallande partikelns energi faller inom osäkerhetsintervallet för tillståndsenergin. Om bredden på nivåerna är mycket mindre än det genomsnittliga avståndet mellan angränsande nivåer, då vid en fast energi av infallande partiklar kommer reaktionen att fortsätta genom en enda nivå. Denna typ av reaktion kallas resonans.

När excitationsenergin ökar blir energinivåerna mycket koncentrerade och ojämlikheten börjar hålla i sig
. Energinivåerna överlappar varandra och reaktionen kan ske vid vilken energi som helst av de infallande partiklarna, utgående från ett visst värde. Sådana reaktioner kallas icke-resonant.

Ett karakteristiskt särdrag för resonansreaktioner är vinkelfördelningen av reaktionsprodukter, som i SCI är symmetrisk i förhållande till planet vinkelrätt mot den infallande partikelns rörelsemängd ( symmetri framåt-bakåt) (Fig. 6.3). Vid icke-resonanta reaktioner är vinkelfördelningen av reaktionsprodukter i SCI isotrop (fig. 6.4).

0 90 180 0 90 180

Ris. 6.3 Fig. 6.4
6.4.2 Mekanism för direkta reaktioner. Direkt reaktionär en reaktion som sker på mycket korta tider (i storleksordningen av den karakteristiska kärntiden). Direkta reaktioner sker vid relativt höga energier (ca 10 MeV och mer).

Funktioner för direkta reaktioner är som följer. 1. En infallande partikel, till exempel en nukleon, överför nästan all sin energi direkt till något emitterat fragment av kärnan - en nukleon, - partikel. De utströmmande partiklarna har därför hög energi. 2. I detta fall är vinkelfördelningen av reaktionsprodukterna klart anisotropisk. Partiklar flyger ut ur kärnan huvudsakligen i riktning mot den infallande partikelns rörelsemängd. 3. Sannolikheterna för att protoner och neutroner ska fly från kärnan är desamma, eftersom förekomsten av en Coulomb-barriär är obetydlig vid höga energier hos de flyende partiklarna.

Det finns en mängd olika direkta kärnreaktioner. Låt oss kort titta på följande reaktioner: reaktioner ofullständig penetration deuteron in i kärnan, reaktioner bryta ner och reaktioner plocka upp.

Som en infallande partikel tar vi en deuteron, som är en svagt bunden formation av en proton och en neutron (bindningsenergi 2,23 MeV). I processen med ofullständig penetrationsreaktion polariseras deuteronet av Coulomb-krafter med ett brott i en proton och en neutron, neutronen överförs till kärnan ("hakad" på kärnan), och protonen fortsätter sin rörelse utan att komma in i kärna och praktiskt taget utan att ändra rörelseriktningen.

Strippningsreaktionen observeras under icke-centrala kollisioner av en deuteron och en målkärna. Protonen och neutronen i en deuteron är belägna på stora avstånd från varandra och tillbringar större delen av sin tid utanför verkningsradien för de krafter som förbinder dem (en av deuteronens egenskaper). I ögonblicket för interaktion av en deuteron med en målkärna, kan protonen och neutronen i deuteronen, på grund av det stora avståndet mellan dem, befinna sig i olika förhållanden. En av nukleonerna kan vara i verkningsfältet för kärnkrafterna i kärnan och kommer att fångas av den. Den andra nukleonen, som ligger utanför kärnans fält, fångas inte upp av kärnan och flyger förbi kärnan.

Upptagningsreaktionen är att den infallande kärnan, som flyger förbi målkärnan, plockar upp en av nukleonerna i målkärnan och bär bort den.

Observera att processen för nukleonutbyte mellan deuteronet och målkärnan är förbjuden enligt lagen om bevarande av isotopspinn. Processen för ömsesidigt utbyte av nukleoner är möjlig i fall då den infallande partikeln är en komplex kärna.

6.4.3 Fission av tunga kärnor. Genom division kärna är processen för dess omvandling till flera kärnor som är jämförbara i massa. Skilja på spontan Och tvingade Kärnfission. Spontan fission är en spontan process och hänvisar till radioaktiva omvandlingar av kärnor. Forcerad kärnklyvning sker under påverkan av partiklar, vanligtvis neutroner.

Låt oss lista de viktigaste egenskaperna hos kärnklyvning.

1. Klyvningen av tunga kärnor åtföljs av frigörandet av stor energi. Detta följer av en jämförelse av massorna av den initiala kärnan och de resulterande kärnorna:

, (6.28)

var är massan av den klyvbara kärnan, - massor av bildade kärnor. Låt den ursprungliga kärnan delas under inverkan av en neutron i två fragment. Kärnmassor beräknas med formeln:

Var - bindningsenergi per nukleon. Med tanke på att

Genom att ersätta (6.29) i formel (6.28) får vi:

, (6.30)

(6.31)

Genomsnittlig bindningsenergi för fragmentkärnor per nukleon. Eftersom värdet för kärnor från mitten periodiska systemet det finns fler grundämnen än för tunga kärnor (
), Den där
Och .

2. Huvuddelen av fissionsenergin frigörs i form av kinetisk energi från fragmentkärnor. Detta förklaras av det faktum att stora Coulomb-repulsionskrafter verkar mellan kärnorna som bildas till följd av fission.

3. Fragmentkärnor är - radioaktiv och kan avge neutroner. Fragmentkärnor bildas av tunga kärnor, för vilka
, och befinner sig "överbelastade" med neutroner. Sådana kärnor är - radioaktivt. Som ett resultat av denna effekt frigörs en liten del av fissionsenergin i form av sönderfallsenergi.

4. Under fissionsprocessen kan en del av överskottet av neutroner emitteras direkt från kärnorna ( sekundära neutroner) och ta bort en del av energin från fissionsreaktionen.

Villkoret är ett nödvändigt villkor för kärnklyvningsprocessen, men är inte alltid tillräcklig. Om detta villkor inte bara var nödvändigt, utan också tillräckligt, skulle klyvningsprocessen observeras för alla kärnor, med början med
. Klyvningsprocessen upptäcktes dock endast för ett litet antal tunga kärnor (torium, protaktinium, uran). Låt oss överväga detta problem baserat på droppmodellen av kärnan.

Vi kommer att anta att den ursprungliga kärnan är i grundtillståndet, har en sfärisk form och är uppdelad i två fragment. Efter fission sprids kärnfragment över ett stort avstånd och deras energi kommer att anses vara lika med noll:
, Var - ytenergi och - Coulombenergi från fragmentkärnor. Låt oss mentalt ersätta processen med kärnklyvning med den omvända processen med fusion av fragmentkärnor. Denna process visas schematiskt i fig. 6.5.

Ris. 6.6

När fissionsfragment närmar sig varandra tills de berörs blir deras bindningsenergi

, (6.32)

Var
,
- radier av fragmentkärnor. Kärnenergin före fission (6.30) (Fig. 6.6) är mindre än . Det bör förväntas att denna Coulomb-barriär förhindrar kärnklyvningsprocessen.

Låt oss anta att den ursprungliga kärnan övergår från grundtillståndet till ett exciterat tillstånd, till exempel som ett resultat av infångningen av en neutron. Som ett resultat av fångst deformeras kärnan utan att ändra dess volym och börjar vibrera. Beroende på excitationsenergin är två fall möjliga.

Om excitationsenergin är låg, genomgår kärnan oscillerande rörelser, under vilka dess form ändras från sfärisk till ellipsoid och tillbaka. Övergången från en ellipsoid till en sfärisk form utförs under påverkan av krafter ytspänning kärnor.

Vid hög excitationsenergi deformeras kärnan och tar formen av en mycket långsträckt ellipsoid, mellan vars poler tillräckligt stora Coulomb-repulsionskrafter verkar. Om, i detta fall, Coulomb-krafterna visar sig vara större än ytspänningskrafterna, som tenderar att återställa kärnan till sin ursprungliga form, så fortsätter kärnan att deformeras och slutligen bryts upp i två fragment. Under påverkan av ytspänningskrafter antar fragmenten en sfärisk form, och under påverkan av Coulomb-repulsionskrafter mellan dem sprids fragmenten över ett stort avstånd.

Låt oss överväga hur energin i en kärna förändras när den är exciterad. Ytenergin ökar initialt på grund av en ökning av kärnans yta. Coulomb-energin i början av fissionsprocessen, på grund av deformationens litenhet, förändras praktiskt taget inte (fig. 6.7). Med ytterligare deformation saktar tillväxten av ytenergi ner och närmar sig ett konstant värde lika med summan av ytenergierna för fragmentkärnor. I detta fall minskar Coulomb-energin (Fig. 6.7). Kärnenergiförändringskurvan har den form som visas i fig. 6.8.

Ris. 6.7
Skillnaden mellan energin för den initiala oexciterade kärnan och den maximala energin för den exciterade kärnan
kallad aktiverings energi . Skillnaden mellan energin hos den oexciterade kärnan och summan av energierna hos fragmenten på ett stort avstånd mellan dem är reaktionsenergin.

Ris. 6.8
Av figur 6.8 framgår att för att den ursprungliga kärnan ska splittras måste den ges en excitationsenergi som är större än aktiveringsenergin. I detta fall den energi som frigörs under fissionsprocessen

(6.33)

kan vara positivt.

Låt oss överväga möjligheten spontan Kärnfission. Kärnan kan spontant falla isär från grundtillståndet till fragment på grund av tunneleffekten. Sannolikheten för en sådan effekt beror på massorna av de resulterande fragmenten. Eftersom fragmentens massor är stora är sannolikheten för sådan klyvning låg. Mekanismen för denna spontana delning liknar mekanismen för förfall. På grund av partikelns lilla massa är sönderfall mer sannolikt.

När vi flyttar till allt tyngre kärnor minskar höjden på den potentiella barriären och sannolikheten för spontan fission ökar. När aktiveringsenergin minskar till noll (frånvaro av en potentiell barriär) förvandlas spontan fission till omedelbar division. Den omedelbart klyvbara kärnan i fig. 6,8 motsvarar den tjocka streckade linjen.

6.5 Kärnklyvning under inverkan av neutroner. Nukleära kedjereaktioner.

Kärnklyvningsreaktioner under inverkan av neutroner åtföljs av uppkomsten av sekundära neutroner. Dessa neutroner kan användas i framtiden för att klyva andra kärnor. Eftersom fissionsprocessen frigör energi är denna process av stor betydelse för praktiska ändamål.

Om i en kärnklyvningsakt produceras två neutroner, så visar det sig vara möjligt att genomföra ytterligare klyvning av två andra kärnor, vilket resulterar i att fyra neutroner kommer att uppstå, som i sin tur kan dela fyra kärnor till åtta neutroner etc. Som ett resultat utvecklas en lavinliknande process - kärnkedjereaktion. Processen som beskrivs ovan är idealisk eftersom... På grund av olika omständigheter deltar inte varje sekundär neutron i kedjereaktionen. Sekundära neutroner kan elimineras från reaktionen på grund av oelastisk spridning, strålningsfångning och andra skäl. Sådan bieffekter påverkar reaktionsförloppet avsevärt och kan leda till dess dämpning.

För att en reaktion ska inträffa är det nödvändigt att antalet neutroner i en given generation inte är mindre än antalet neutroner i föregående generation. Förhållandet mellan antalet neutroner i en given generation och antalet neutroner i föregående generation kallas multiplikationsfaktork. Om k k=1 reaktion sker vid konstant effekt. Till sist, när k>1 reaktionseffekt ökar.

Parametrarna för installationen (kärnreaktorn) har en betydande inverkan på kedjereaktionens förlopp. Antalet neutroner som emitteras är proportionellt mot anläggningens yta, och antalet producerade neutroner är proportionellt mot dess volym. Attityd
ökar när storleken på installationen minskar. Samtidigt ökar antalet neutroner som flyr ut genom installationens yta. Dessa neutroner kommer ur en kärnkedjeprocess. Det finns således minimiparametrar för installationen vid vilka antalet neutroner som lämnar installationen genom dess yta blir tillräckligt stort, och en kedjereaktion blir omöjlig även om andra villkor som är nödvändiga för att reaktionen ska inträffa är uppfyllda. Minimimåtten för installationen där en kedjereaktion blir omöjlig kallas kritiska dimensioner. Den minsta massan av kärnklyvbart material (till exempel uran) kallas kritisk massa.

Intensiteten av fissionsreaktionen beror på neutronernas energi och på typen av klyvbara kärnor. Neutroner med energier från 0,025 till 0,5 eV kallas termisk, med energier från 0,5 eV till 1 KeV – resonans, med energier från 1 KeV till 100 KeV – mellanliggande Slutligen kallas neutroner med energier från 100 KeV till 14 MeV snabb. Under inverkan av snabba neutroner klyvs nästan alla kärnor (lätt, mellanliggande och tung). Under påverkan av neutroner med energier av flera MeV, bara tunga kärnor fission, med början från ungefär =200. Vissa tunga kärnor kan klyvas under påverkan av neutroner av vilken energi som helst, inklusive termiska neutroner. Sådana kärnor inkluderar isotoper av uran
, isotop av plutonium
och några isotoper av transuranelement. Uranisotop
klyvbar endast under inverkan av snabba neutroner. Ur energisynpunkt är de mest gynnsamma reaktionerna klyvningen av tunga kärnor under inverkan av termiska neutroner.

Den relativa sannolikheten för kärnklyvning under inverkan av neutroner med energier på 2-6 MeV är ungefär 0,2, den relativa sannolikheten för andra processer (oelastisk spridning, strålningsfångning) är 0,8. Således elimineras 4/5 snabba neutroner från reaktionen. För att en kedjereaktion ska inträffa är det nödvändigt att minst fem sekundära neutroner med en energi som är större än 1 MeV produceras i en enda fissionshändelse. Eftersom det faktiska antalet sekundära neutroner är 2-3 och deras energi vanligtvis är mindre än 1 MeV, blir uppgiften att genomföra en kedjereaktion av uranklyvning praktiskt taget omöjlig.

Uranus
klyvbar under inverkan av termiska neutroner. För honom är oelastisk neutronspridning inte grundläggande. Rollen för resonansfångning av långsamma neutroner är relativt liten. Detta gör det möjligt att utföra en kedjereaktion på en ren isotop.

I den naturliga blandningen av uranisotoper utgör isotopen endast 1/140:e delen. Men trots det faktum att när det gäller termiska neutroner deltar endast 1/140 av kärnorna i klyvningsprocessen, och alla kärnor i uranblandningen deltar i processen för resonansfångning, i den termiska regionen sannolikheten för fission är jämförbar med sannolikheten för resonansspridning. Detta ger upphov till möjligheten att utföra en kedjereaktion på basen utan att först isolera den från blandningen.

För att minska sannolikheten för resonansfångning kan du använda metoden berikning naturligt uranisotop och metod sakta ner snabba neutroner på olika moderatorer - ämnen vars kärnmassa är jämförbar med en neutrons massa. Den andra metoden visar sig vara den mest effektiva. Neutroner i detta fall erfarenhet elastiska kollisioner med moderatorkärnor, överför en del av sin energi till dem och förvandlas gradvis till termiska neutroner.

Kvantitativt kännetecknas reaktionsprocessen av multiplikationsfaktorn

, (6.34)

Var - neutronmultiplikationsfaktor med ett oändligt medium (reaktor oändligt stora storlekar), - sannolikhet att undvika neutronläckage - sannolikheten att en neutron inte lämnar gränserna för en riktig reaktor. Koefficient

) sekundära neutroner som flyger ut ur kärnor efter en lång tidsperiod - från några bråkdelar av en sekund till flera sekunder. Sådana neutroner kallas släpar efter. Om neutronmultiplikationsfaktorn visar sig inte vara mer än 1,0064, då med hänsyn till det faktum att 0,64% av neutronerna är försenade, kan reaktionen inte fortsätta bara tack vare snabba neutroner. Tillsammans med snabba neutroner måste fördröjda neutroner beaktas. Att ta hänsyn till fördröjda neutroner för den genomsnittliga livslängden för en generation ger
Med. Att ta värdena
Och =0,1 finner vi att på 1 s ökar antalet neutroner med endast 1,05 gånger. Denna långsamma ökning av reaktionens intensitet gör den relativt lätt att kontrollera.

6.6 Termonukleära reaktioner. Kontrollerad termonukleär fusion.

Tillsammans med klyvningsreaktioner av tunga kärnor, som frigör energi, finns det fusionsreaktioner av lätta kärnor. Liksom fissionsreaktioner frigör de energi:

, (6.39)

var är det totala antalet sammanslagna kärnor, - medelvärdet av deras specifika bindningsenergi. - Den specifika bindningsenergin för den tyngre kärnan. Energin som frigörs per nukleon under kärnfusion överstiger vanligtvis fissionsenergin. Ett exempel på en syntesreaktion är reaktionen

, (6.40)

I detta fall kräver reaktionen en tillräckligt hög energi av kolliderande partiklar för att övervinna Coulomb-barriären (cirka 0,1 MeV).

Den största utmaningen med termonukleär fusion är hur man gör sådana reaktioner självförsörjande. Först och främst är det nödvändigt att de kolliderande kärnorna har en stor rörelseenergi. Detta kräver att blandningen av reagerande kärnor värms upp till temperaturer i storleksordningen hundratals miljoner grader. Vid dessa temperaturer är ämnet ett helt joniserat plasma. Detta ger upphov till följande problem med att begränsa långlivat högtemperaturplasma under en tillräckligt lång tid. Det första problemet löses på basis av att man producerar högenergikärnor med hjälp av värmen från själva reaktionen. Därför att hög temperatur plasman måste isoleras från reaktorväggarna. För att utföra plasmainneslutning används metoden för dess värmeisolering på grund av magnetfält, särskilt idén att använda nypeffekt– Tvärkomprimering av plasma när den passerar genom den elektrisk ström. För det tredje måste plasman ha en hög densitet. Detta beror på att snabba plasmaelektroner förlorar energi till följd av bremsstrahlung och synkrotronstrålning. För att kompensera för dessa förluster och få energivinster är det nödvändigt att skapa ett plasma med hög densitet.

För att energiutsläppet av en termonukleär fusionsreaktion ska överstiga strömförbrukningen är det nödvändigt att utföra Lawson kriterium. Lawsons kriterium är en viss kombination av retentionsparameter
, där är antalet kärnor i 1 cm 3, är plasmaretentionstiden i sekunder och temperatur . För ren deuteriumplasma
Och
.

Det finns flera möjliga sätt att uppfylla Lawsons kriterium. Den första uppgiften att erhålla högtemperaturplasma kan lösas på basis av följande mekanismer: 1) Att leda en elektrisk ström genom plasman. Uppvärmning sker på grund av Joule-värme. Denna uppvärmningsmekanism används i det inledande skedet tills plasman värms upp till 10 7 grader. 2) Kompression av plasmat genom elektrodynamiska krafter när ström passerar genom det. I detta fall, på grund av snabb kompression (klämeffekt), uppstår adiabatisk uppvärmning av plasman. 3) Plasmauppvärmning med hög frekvens elektromagnetiskt fält. 4) Intensiv uppvärmning laserstrålning och så vidare.

Den andra uppgiften är problemet med plasmainneslutning. Låt oss överväga den mest lovande metoden för kontrollerad termonukleär fusion - metoden för magnetisk plasmainneslutning. Komponenter plasma är joner och elektroner som bär en elektrisk laddning. När plasma placeras i ett magnetfält laddade plasmapartiklar kommer att röra sig längs spirallinjer som är "lindade" runt magnetfältslinjerna. När ett visst strömvärde uppnås, blir plasmakompressionskrafter möjliga som är tillräckliga för att övervinna plasmatrycket och pressa bort det från kammarväggarna. För plasmainneslutning är det därför nödvändigt att villkoret är uppfyllt

. (6.41)

Detta villkor är uppnåeligt när
cm-3.

Inledningsvis, för att få högtemperaturplasma, använde de urladdningen av ett batteri med högkapacitetskondensatorer. Urladdningsströmmen genererar ett magnetfält som begränsar och värmer upp plasmat på grund av dess kompression. En plasmasladd dyker upp, som hålls av strömmen som flyter genom den (fig. 6.9).


Vakuum

Vakuum

Ris. 6.9
Genom att använda metoden för plasmakomprimering av elektrodynamiska krafter är det möjligt att erhålla plasma med en temperatur
och densitet 1012-1013 cm-3. Detta väcker emellertid problemet med plasmainstabilitet. Den initialt bildade plasma-"kabeln" visar sig vara extremt instabil mot dess deformationer (förträngningar och böjar). Efter att ha uppstått ökar sådana deformationer under påverkan av inre krafter exponentiellt och på kort tid (i storleksordningen mikrosekunder) bringar plasman kontakt med kammarens väggar. På så kort tid hinner inte en tillräcklig mängd energi frigöras för att hålla temperaturen och en självuppehållande process visar sig vara omöjlig. För att lösa detta problem har olika anläggningsdesigner använts. I synnerhet toroidformade arbetskammare med kombinerade magnetiska fält. Sådana installationer kallas tokamaks. Med hjälp av installationer av denna typ är det möjligt att erhålla plasma med en temperatur på 10 7 grader, en densitet på 10 10 cm -3 och lagra den i flera hundra fraktioner av en sekund. Dessa parametrar ligger nära Lawsons parametrar.

För närvarande är installationer av tokamak-typ de mest lovande för att implementera kontrollerad termonukleär fusion.

Okontrollerad termonukleär fusion sker på solen och kan utföras i form av en explosion vätebomb(icke-stationär självuppehållande termonukleär reaktion initierad av en atomexplosion).

Kärnreaktioner är omvandlingar av atomkärnor när de interagerar med elementarpartiklar (inklusive y-kvanta) eller med varandra. Den vanligaste typen av kärnreaktion är reaktionen skriven symboliskt enligt följande:

där X och Y är de initiala och sista kärnorna, A Och b- bombardera och emitterade (eller emitterade) partiklar i en kärnreaktion.

I alla kärnreaktioner är lagarna för bevarande av laddning och massatal uppfyllda: avgiftsbeloppet (massiv) antalet kärnor och partiklar som kommer in i en kärnreaktion är lika med summan av laddningen (massan) antalet slutprodukter (kärnor och partiklar) av reaktionen. Utförs också lagar för bevarande av energi, momentum Och impulsögonblick.

Till skillnad från radioaktivt sönderfall, som alltid sker med frigörande av energi, kan kärnreaktioner vara antingen exotermiska (med frigörande av energi) eller endotermiska (med absorption av energi).

En viktig roll i att förklara mekanismen för många kärnreaktioner spelades av N. Bohrs antagande (1936) att kärnreaktioner fortgår i två steg enligt följande schema:

Det första steget är infångningen av kärnan X av partikel a, som har närmat sig den på avståndet från kärnkrafternas verkan (cirka 2 10 15 m), och bildandet av en mellanliggande kärna C, kallad en förening (eller sammansatt kärna) . Energin hos en partikel som flyger in i kärnan fördelas snabbt mellan nukleonerna i den sammansatta kärnan, vilket resulterar i att den befinner sig i ett exciterat tillstånd. När nukleonerna i en sammansatt kärna kolliderar kan en av nukleonerna (eller en kombination av dem, till exempel en deuteron - kärnan i en tung isotop av väte - deuterium, innehållande en proton och en neutron) eller en cx-partikel ta emot tillräcklig energi för att fly från kärnan. Som ett resultat är det andra steget av kärnreaktionen möjligt - sönderfallet av en sammansatt kärna till en V-kärna och en partikel b.

Klassificering av kärnreaktioner

Efter typen av partiklar som är involverade i reaktionerna:

• reaktioner under inverkan av neutroner;
• reaktioner under påverkan av laddade partiklar (till exempel protoner, (X-partiklar).

Beroende på energin hos de partiklar som orsakar reaktionen:

• reaktioner vid låga energier (i storleksordningen eV), som huvudsakligen sker med deltagande av neutroner;
• reaktioner vid medelenergier (flera MeV), som sker med deltagande av kvanta och laddade partiklar;
• reaktioner vid höga energier (hundratals och tusentals MeV), vilket leder till födelsen av elementarpartiklar som är frånvarande i det fria tillståndet och är av stor betydelse för deras studie.

Efter typen av kärnor som är involverade i reaktionerna:

• reaktioner på lätta kärnor (A 50);
• reaktioner på medelstora kärnor (50 A
• reaktioner på tunga kärnor (A > 150).

Beroende på arten av de nukleära transformationer som sker:

• reaktioner som involverar emission av neutroner;
• reaktioner med emission av laddade partiklar. Historiens första kärnreaktion (Rutherford; 1919)

Studiet av kärnreaktioner spelade en stor roll i utvecklingen av idéer om kärnornas struktur, vilket gav omfattande information om spinn och pariteter av exciterade tillstånd av kärnor och bidrog till utvecklingen av skalmodellen. Studiet av reaktioner som involverar utbyte av flera nukleoner mellan kolliderande kärnor har gjort det möjligt att studera kärndynamik i ett tillstånd med stor rörelsemängd. Som ett resultat upptäcktes långa rotationsband, som fungerade som en av grunderna för skapandet av en generaliserad modell av kärnan. När tunga kärnor kolliderar bildas kärnor som inte finns i naturen. Syntesen av transuranelement är till stor del baserad på fysiken för växelverkan mellan tunga kärnor. Vid reaktioner med tunga joner bildas kärnor som ligger på avstånd från β-stabilitetsbandet. Kärnor på avstånd från β-stabilitetsbandet skiljer sig från stabila kärnor i ett annat förhållande mellan Coulomb och kärnväxelverkan, förhållandet mellan antalet protoner och antalet neutroner och signifikanta skillnader i bindningsenergierna för protoner och neutroner, vilket visar sig i nya typer av radioaktivt sönderfall - proton- och neutronradioaktivitet och ett antal andra specifika egenskaper hos atomkärnor.
När man analyserar kärnreaktioner är det nödvändigt att ta hänsyn till vågnaturen hos partiklar som interagerar med kärnor. Vågnaturen hos processen för interaktion mellan partiklar och kärnor manifesteras tydligt i elastisk spridning. För nukleoner med en energi på 10 MeV är således den reducerade de Broglie-våglängden mindre än kärnans radie, och när en nukleon är spridd uppträder ett karakteristiskt mönster av diffraktionsmaxima och minima. För nukleoner med en energi på 0,1 MeV är våglängden större än kärnans radie och det finns ingen diffraktion. För neutroner med energi<< 0.1 МэВ сечение реакции ~π 2 гораздо больше, чем характерный размер площади ядра πR.
Kärnreaktioner är en effektiv metod för att studera kärndynamik. Kärnreaktioner uppstår när två partiklar interagerar. Under en kärnreaktion sker ett aktivt utbyte av energi och momentum mellan partiklar, vilket resulterar i bildandet av en eller flera partiklar som flyger bort från interaktionsområdet. Som ett resultat av en kärnreaktion inträffar en komplex process av omarrangemang av atomkärnan. Som med att beskriva kärnans struktur, när man beskriver kärnreaktioner är det nästan omöjligt att få en exakt lösning på problemet. Och precis som kärnans struktur beskrivs av olika kärnmodeller, beskrivs förloppet av en kärnreaktion av olika reaktionsmekanismer. Mekanismen för en kärnreaktion beror på flera faktorer - typen av infallande partikel, typen av målkärna, energin hos den infallande partikeln och ett antal andra faktorer. Ett av de begränsande fallen av en kärnreaktion är direkt kärnreaktion. I detta fall överför den infallande partikeln energi till en eller två nukleoner i kärnan, och de lämnar kärnan utan att interagera med andra nukleoner i kärnan. Den karakteristiska tiden för en direkt kärnreaktion att inträffa är 10 -23 s. Direkta kärnreaktioner inträffar på alla kärnor vid vilken energi som helst av den infallande partikeln. Direkta kärnreaktioner används för att studera enpartikeltillstånd av atomkärnor, eftersom Reaktionsprodukterna bär information om positionen för de nivåer från vilka en nukleon slås ut. Med hjälp av direkta kärnreaktioner erhölls detaljerad information om energierna och ockupationen av enpartikeltillstånd i kärnor, som utgjorde grunden för skalmodellen av kärnan. Ett annat begränsande fall är reaktioner som uppstår genom sammansatt kärnbildning.

En beskrivning av mekanismen för kärnreaktioner gavs i W. Weiskopfs verk.

V. Weiskopf: "Vad händer när en partikel kommer in i en kärna och kolliderar med en av de nukleära beståndsdelarna? Figuren illustrerar några av dessa möjligheter.
1) Den fallande partikeln förlorar en del av sin energi, vilket höjer kärnpartikeln till ett högre tillstånd. Detta skulle vara resultatet av oelastisk spridning om den inkommande partikeln lämnas med tillräckligt med energi för att fly kärnan igen. Denna process kallas direkt oelastisk spridning eftersom den involverar spridning från endast en komponent i kärnan.
2) Den fallande partikeln överför energi till den kollektiva rörelsen, som symboliskt visas i det andra diagrammet i figuren, detta är också en direkt interaktion.
3) I det tredje diagrammet i figuren är den överförda energin tillräckligt stor för att slita ut en nukleon ur målet. Denna process bidrar också till den direkta kärnreaktionen. I princip skiljer det sig inte från 1), det motsvarar en "utbytesreaktion".
4) En inkommande partikel kan förlora så mycket energi att den förblir bunden inuti kärnan, den överförda energin kan tas upp av en lågt liggande nukleon på ett sådant sätt att den inte kan lämna kärnan. Vi får då en exciterad kärna som inte kan avge en nukleon. Detta tillstånd leder med nödvändighet till ytterligare excitation av nukleoner genom interna kollisioner, där energin per exciterad partikel minskar i genomsnitt, så att nukleonen i de flesta fall inte kan lämna kärnan. Följaktligen kommer ett tillstånd med mycket lång livslängd att nås, som endast kan sönderfalla om en partikel, genom kollisioner inom kärnan, av misstag får tillräckligt med energi för att lämna kärnan. Vi kallar denna situation bildandet av en sammansatt kärna. Energi kan också gå förlorad genom strålning, varefter emissionen av partikeln blir energetiskt omöjlig: den infallande nukleonen kommer att uppleva strålning.
5) Bildandet av en sammansatt kärna kan utföras i två eller flera steg om, efter en process av typ 1) eller 2), en infallande nukleon träffar en annan nukleon på sin väg och exciterar den på ett sådant sätt att den kommer ut från kärna visar sig vara omöjlig för någon nukleon."

För första gången uttrycktes idén om förekomsten av en kärnreaktion genom stadiet av en sammansatt kärna av N. Bohr. Enligt den sammansatta kärnmodellen överför en infallande partikel, efter att ha interagerat med en eller två nukleoner i kärnan, det mesta av sin energi till kärnan och fångas upp av kärnan. Livslängden för en sammansatt kärna är mycket längre än tiden för en infallande partikels flygning genom kärnan. Energin som införs av den infallande partikeln i kärnan omfördelas mellan kärnans nukleoner tills en betydande del av den är koncentrerad till en partikel och sedan flyger den ut ur kärnan. Bildandet av ett långlivat exciterat tillstånd kan leda till dess fission som ett resultat av deformation.

N. Bor: "Fenomenet neutronfångst får oss att anta att en kollision mellan en snabb neutron och en tung kärna främst måste leda till bildandet av ett komplext system som kännetecknas av anmärkningsvärd stabilitet. Den möjliga efterföljande sönderdelningen av detta mellanliggande system med emission av en materialpartikel eller övergång till sluttillstånd med emission av ett kvantum av strålningsenergi bör betraktas som oberoende processer som inte har en direkt koppling till den första fasen av kollision. Vi möter här en betydande skillnad, tidigare okänt, mellan verkliga kärnreaktioner - vanliga kollisioner av snabba partiklar och atomsystem - kollisioner, som hittills har varit den huvudsakliga informationskällan för oss om atomens struktur. Faktum är att möjligheten att räkna enskilda atompartiklar genom sådana kollisioner och studera deras egenskaper beror först och främst på "öppenheten" i de aktuella systemen, vilket gör utbytet av energi mellan de enskilda ingående partiklarna under sammanstötningen mycket osannolikt . Men på grund av den täta packningen av partiklar i kärnan måste vi vara beredda på att det är detta energiutbyte som spelar huvudrollen i typiska kärnreaktioner.”

Klassificering av kärnreaktioner. Kärnreaktioner är ett effektivt sätt att studera strukturen hos atomkärnor. Om våglängden för den infallande partikeln är större än kärnans storlek, erhålls i sådana experiment information om kärnan som helhet. Om storleken på kärnan är mindre, utvinns information från reaktionstvärsnitten om fördelningen av kärnämnesdensitet, strukturen på kärnans yta, korrelationen mellan nukleoner i kärnan och fördelningen av nukleoner över kärnan. skal.

• Coulomb-excitation av kärnor under inverkan av laddade partiklar med relativt stor massa (protoner, α-partiklar och tunga joner av kol och kväve) används för att studera lågt liggande rotationsnivåer av tunga kärnor.
• Reaktioner med tunga joner på tunga kärnor, vilket leder till sammansmältning av kolliderande kärnor, är den huvudsakliga metoden för att producera supertunga atomkärnor.
• Fusionsreaktioner av lätta kärnor vid relativt låga kollisionsenergier (så kallade termonukleära reaktioner). Dessa reaktioner uppstår på grund av kvantmekanisk tunnling genom Coulomb-barriären. Termonukleära reaktioner sker inuti stjärnor vid temperaturer på 10 7 –10 10 K och är stjärnornas huvudsakliga energikälla.
• Fotonukleära och elektronnukleära reaktioner sker vid kollisioner med kärnor av γ-kvanta och elektroner med energi E > 10 MeV.
• Fissionsreaktioner av tunga kärnor, åtföljda av djup omstrukturering av kärnan.
• Reaktioner med strålar av radioaktiva kärnor öppnar upp möjligheten att erhålla och studera kärnor med ett ovanligt förhållande mellan antalet protoner och neutroner, långt från stabilitetslinjen.

Kärnreaktioner klassificeras vanligtvis efter typen och energin hos den infallande partikeln, typen av målkärnor och den infallande partikelns energi.

Reaktioner med långsamma neutroner

"1934 En morgon testade Bruno Pontecorvo och Eduardo Amaldi några metaller för radioaktivitet. Dessa prover formades till små, ihåliga cylindrar av samma storlek, inuti vilka en neutronkälla kunde placeras. För att bestråla en sådan cylinder sattes en neutronkälla in i den och sedan placerades allt i en blylåda. Denna betydelsefulla morgon genomförde Amaldi och Pontecorvo experiment med silver. Och plötsligt märkte Pontecorvo att något konstigt hände med silvercylindern: dess aktivitet var inte alltid densamma, den förändrades beroende på var den placerades, i mitten eller i hörnet av blylådan. I fullständig förvirring gick Amaldi och Pontecorvo för att rapportera detta mirakel till Fermi och Rasetti. Franke var benägen att tillskriva dessa konstigheter till några statistiska fel eller felaktiga mätningar. Och Enrico, som trodde att varje fenomen kräver verifiering, föreslog att de skulle försöka bestråla denna silvercylinder utanför blylådan och se vad som kommer ut ur den. Och så började de uppleva helt otroliga mirakel. Det visade sig att föremål som ligger nära cylindern kan påverka dess aktivitet. Om cylindern bestrålades medan den stod på ett träbord var dess aktivitet högre än när den placerades på en metallplatta. Nu blev hela gruppen intresserade av detta och alla deltog i experimenten. De placerade neutronkällan utanför cylindern och placerade olika föremål mellan den och cylindern. Blyplattan ökade aktiviteten något. Leda−tungt ämne. "Kom igen, låt oss prova det enkla nu!"−Föreslog Fermi.−Låt oss säga paraffin." På morgonen den 22 oktober genomfördes ett försök med paraffin.
De tog en stor bit paraffin, urholkade ett hål i den, placerade en neutronkälla inuti, bestrålade en silvercylinder och förde den till en geigerräknare. Mätaren klickade som om den hade brutit av kedjan. Hela byggnaden dundrade av utrop: ”Otänkbart! Ofattbar! Svart magi!" Paraffin ökade den artificiella radioaktiviteten hos silver hundra gånger.
Vid middagstid skingrades gruppen av fysiker motvilligt för en paus för frukost, som vanligtvis varade i två timmar... Enrico utnyttjade sin ensamhet, och när han återvände till laboratoriet hade han redan en teori redo som förklarade det märkliga effekt av paraffin.”

I allmänhet kan kärnkraftsinteraktion skrivas i formen:

Den vanligaste typen av kärnreaktion är växelverkan mellan en lätt partikel a med kärna X vilket resulterar i bildandet av en partikel b och kärna Y. Detta är symboliskt skrivet så här:

Partiklarnas roll a Och b utförs oftast av neutronen n, proton sid, deuteron d, a-partikel och y-kvant.

Process (4.2) sker vanligtvis tvetydigt, eftersom reaktionen kan ske på flera konkurrerande sätt, d.v.s. partiklar födda som ett resultat av kärnreaktion (4.2) kan vara olika:

.

De olika möjligheterna för en kärnreaktion att inträffa i det andra steget kallas ibland reaktionskanaler. Det inledande steget av reaktionen kallas ingångskanalen.

De två sista reaktionskanalerna hänför sig till fall av oelastisk ( A 1 + a) och elastisk ( A + a) kärnkraftsspridning. Dessa speciella fall av nukleär interaktion skiljer sig från andra genom att reaktionsprodukterna sammanfaller med partiklarna som kommer in i reaktionen, och med elastisk spridning bevaras inte bara typen av kärna utan även dess inre tillstånd, och med oelastisk spridning, kärnans inre tillstånd ändras (kärnan blir exciterat tillstånd).

Figur 4.1. Kvalitativt beroende sannolikheten för kärnkraftsnedbrytning beroende på energi.

När man studerar en kärnreaktion är det av intresse att identifiera reaktionskanaler och den jämförande sannolikheten för att den inträffar genom olika kanaler vid olika energier av infallande partiklar. Kärnor kan vara belägna i olika energitillstånd. Tillstånd för en stabil eller radioaktiv kärna som motsvarar minimienergi (massa) E 0 kallas den främsta. Från kvantmekaniken är det känt att det finns mellan energin i ett tillstånd och dess livstid Heisenberg relation: ΔE = ћ / Δt,

Upphetsade kärnor upplever olika typer av energiövergångar. Excitationsenergin kan frigöras genom olika kanaler (överföring av kärnor till grundtillståndet): emission av γ-kvanta, kärnklyvning, etc. Av denna anledning introduceras begreppet partiell nivåbredd Γi. Resonansnivåns partiella bredd är sannolikheten för sönderfall enligt i- kanal. Sedan sannolikheten för sönderfall per tidsenhet ω kan representeras som:

.

Av stort intresse är också energin och vinkelfördelningen av de resulterande partiklarna och deras inre tillstånd (excitationsenergi, spinn, paritet, isotopspinn).

Mycket information om kärnreaktioner kan erhållas genom att tillämpa bevarandelagar.

Mer detaljerad information om detta avsnitt finns.